1. Детекторами называются приборы, слуяащие для регистрации частиц. Они разделяются па счетчики или электрониые детекторы, вырабатывающие әлектрический импульс, когда в объем детектора попадает ионизующая заряяенная частица, и трековые детекторы, позволяющие не только зарегистрировать факт и момент прохождения заряженной частицы, но и оставить след (или трек) частицы, воспроизводящий еө траекторию. Это дает более полную информацию о движении частицы, процессах столкновения ее с другими частицами и ир. Созданы приборы с использованием әлектронных детекторов, позволяющие определять траектории болышого числа заряженных частиц

Незаряжениые частицы сами ионизацию пе производят. Іо в этом случае нонизацня, а с ней и соответствующие треки создаются вторичными заряженными частицами, возникающими при прохождении нейтралыиы частиц через вецество. Так деїствуют, например, $\gamma$-кванты, вырывающие электроны из атомов и молекул или стенок счетчна, а также нейтроны, вызываюцие ядериые превращения с образовапием заряжених частиц.

Счетчики регистрируют прохождение частицы терез определенное место прострапства с погрениостю до $1-0,1$ см, а время прохождения – с погрешностью до $10^{-4}-10^{-9}$ с. В пекоторых счетчиках определяются и другие характеристики частиды: энергия, заряд, масса, скорость и пр.

К счетчикам относятся ияпульсные иопизационные камеры, пропорциональные счетчики, счетчики Гейсера-Мюляера, сциттиляциониые, черенковские и полупроводиковые счетчияи.

В трековых детекторах стед, оставленный заряжений частицей, тем или иным снособом фикируется. Еще совсем недавно треков было их фотографпрование, объчно в гвух проекциях. Обработка таких фотографий – весьма трудоемкий процесс. Сейчас все больпе распространение получает так называемый безфильмовый метод, не иснользующий фотографию. В этом методе параметры трега непосредствени передапотс иа ЭВМ для последующей полной обработки. Это на шесколько порядков сократило время обработки и увелично объем матерната, который можно обработать.

К трековым детекторам относятся камеры Вильсона, пузырьковые камеры, толстослойлье фотоэмуьсии, иирокозазорные искровые и стрилерные, пропорциопальные и дрейфовые камерьл.

Искровая п пропорциональная камеры действуют как совокупности большого числа мелких счетчиков. Эти камеры папоминают счетчики в том отюшенпи, что пнформация в них выдается мгновени, без последующей обработки. Но оии папоминают и трековый детектор, таю как но действию многих счетчнков можно устаповить и трек частицы.
2. Основные характеристики детекторов.
1) Эффективность – отношено чпсла частиц, зарегистрировапных детектором, к обцему числу иропедших терез пего частиц (в долях от единицы или в процентах).
2) Простралственное разрешение – нотрешность, с поторой детектор может фиксировать полоне частицы в прострапстве.
3) Временное разрешение (разрешающее время)- минимальный промежуток времепи между прохождениями двух частиц через детектор, когда сигпалы от пих еще не накладываются друг па друга. При меньших временах получится наложение сигналов, и две частицы будут регистрироваться детектором как одна частица.

4) Время восстановления (мертвое время) – время, ва которое детектор, зарегистрировавший одну частицу, успевает вернуться в исходное состояние, чтобы быть готовым для регистрации следующей частицы. Частицы, прошедшиө через детектор
Характериетики различных детекторов
Таблид а 14
ва это время, не регистрируются. Время восстановлепия являет-
ся мерой инерционшости детектора. Оно ограничивает максимальную интенсивность нучка частиц, при которой частицы еще могут регистрироваться детектором.

В табл. 14 шриведены ориептировочные характеристики различпых детелторов.
3. Наиболее обыирную группу әлектронных детекторов составляют ионизационнье детекторьц, основанные на понизации молекул и атомов, произнодимой первичными или вторитным заряяениыми частицами. Одним из старейних детекторов этой групшы является ионивационная калера, применявшаяся еще в первых опытах Резерфорда. Иопизационная камера представляет собой әлентрический кондепсатор (шлоский, цилипдрический или сферический), заполиенный газом, между электродами которого приложена разность вотенциалов. На рис. 154 приведена схема иопизационной камеры с цилипдричесьим
Рис. 154
кондешсатором. Иопизующая частица, попадая в пространство между электродами, образует на своем пути әлектроны и ионы, которые реремещаются в өлектрическом поле и собираются на электродах. В цепи камеры появляетсл электрический ток, регистрируемый гальванометром $G$. Напряжение в камере подбирается таким $(100-1000 \mathrm{~B})$, чтобы все образовавшисся иошы доходили до э.тектродов, пе успев рекомбинировать, но при этом не разгонялись, бы настолько сильно, чтобы производить вторичную ионизацию. Поэтому в камере измеряется полпая ионизация, производпмая частицей, если только ее пробег целиком умещается в камере. Полпая же ионизация согласно § 80 определяет и энергию тастицы. Шонизационшые камеры обычиы типов пригодны линь для регистрации короткопробежных частиц, т. е. тяжелых нерелятивистских частиц. так как пробеги электронов и релятивистских частиц в камере не умещаются.

Нонизационные камеры бывают токовыми и импульсиыми. Токовые ионизационные камеры дают сведения об общем колитестве ионов, образовавшихся в 1 с. Соответствующие токи обычно малы ( $\left.10^{-10}-10^{-15} \mathrm{~A}\right)$ и требуют усиления для регистрации. В импульсных ионизационпых камерах регистрируются и шзмеряются импульсы напряжения па высокоомном сопротивлении $R$, которое должно быть включено в депь вместо гальванометра $G$ (рис. 154). Это панрженле появляется при прохожлении через $R$ ионзационного тока, вызваниого движением частицы. Дмплитуда и днитетыность импульса зависят от времени ретаксации $\tau=R C$, где $C$ – емкость кондепсатора. Время ретаксации $\tau$ должно быть велико по сравнению с временем собирапия образовавнихся әлектронов на электродах, иначе электроншый импульс рассосется уяе во время его образования. Размеры ионизационых камер обычно порядка нескольких савтпметров. Сеорость электронов при ионизации атома в тысячи раз превосходит скорость ионов. По этой причине электроны собираются на электродах примерпо во столько же раз быстрее, чем иопы. Подбором сопротивления $R$ можно добиться того, чтобы импульсы понизационой камеры соответствовали бы со́ору только әлектронов, а пе ионов. Таким путем удается уменьнить длительность импульса до 1 мкс.

Рассмотрим в качестве примера прохождепие $\alpha$-частицы є энергией 5 МэВ через имнульсую ионизационную камеру, паполиешую аргопом. Средияя энергия ионизации атома аргона 25 эВ. Поэтому до замедлепия $\alpha$-частица производит $5 \cdot 10^{6}: 25=$ $=2 \cdot 10^{5}$ пар иопов. В результате через камеру проходит количество электричества $Q=2 \cdot 10^{5} e=2 \cdot 10^{5} \cdot 1,6 \cdot 10^{-19}=3,2 \cdot$ $\cdot 10^{-14}$ Кл. Если емкость конденсатора $C=10^{-11} \Phi$, то ему соответствует импульс папряжения $V=Q / C=3,2 \cdot 10^{-3}$ В. Так как сопротивление $R$ высокоомное, то этот импульс напряжения почти весь приходится на $R$. Это весьма слабый импульс, поэтому он нодается на вход усилителя. Наполнениө камеры другим газом существенно ничего не меняет, так как средняя энергия, жоторая идет на образование одной пары ионов, для всех газов одного порядка ( $25-35$ эВ). С другой стороны, увеличепие импульса напряжения $V$, за счет уменьшения емкости конденсатора $C$ может производиться также в ограничених пределах, так как время релаксации $\tau=R C$, как мы видели, пельзя брать меньше определенной величины. Для составления ориептировочпого представления о порядках встречающихся величил заметим, что при напряженности электрического поля $500 \mathrm{~B} /$ см в вөздухе при нормальных условиях скорость дрейфа электронов равна примерно $10^{6}$, а ионов – только $10^{3}$ см/с. При размерах камеры порлдка нескольких сантиметров время собирания ша әлектродах для электронов составляет $10^{-6}$, а для ионов $10^{-3} \mathrm{c}$.

Ионизационные камеры применяются до сих пор, в частности в дозиметрии. Они просты, характеризуются высокой эффегі тивностью регистрации, позволяют, как мы видели, оценивать эиергию частицы и т. д. Однако амплитуда электрического сигпала в ионизационной камере мала, требует усиления и поэтому делает анпаратуру чувствительной к помехам и пумам *).
4. Недостатки иопизационной камеры в зшачительной степени устранены в пропорциолальном счетчике. Это разновидность газонаполненного счетчика, в котором обычпо используются коаксиальные электроды: катодом служит цилипдр, а аподом тонкая нить (толщиой $10-100$ мкм), натянутая по оси цилипда. Пропорциональный счетчик, как правило, наполпяют инертным газом с пебольшой примесью многоатомных газов. При попадании в счетчик ионизующей частицы большая часть образовавшихся әлектрошов дрейфует в әлектрическом поле $к$ аподу без размножения. Но вблизи анода, на расстояниях, сравпимых с диаметром нити, электрическое поле $E$ пастолько велико, что әлектроны вызывают вторичную ударную иопнзацию – возникает несамостоятельный әлектрический разряд (см. т. III, § 112). В результате на анод приходит әлектронная ланиа и в ряде случаев сигнал, порождаемый первичной частицей, получается достаточно сильным, так что для его регистрации не требуется усиления. В этом отношении прошорциопальшый счетчик отличается от ионизациопной камеры. Отношене нолного числа собрапных электронов к их первоначальному числу называется коэффициентом газового усиления $M$. Этот козффициент тем больше, чем больше отношение $E / \mathscr{P}$ ( $\mathscr{P}$ – давлецие газа; в формировании импульса участвуют и ионы). Іри полном торможении частицы в пропорциональном счетчике спгнал, как и в ионизационной камере, пропорциошалеп әнергип частицы, ватраченной па ионизацию. Дело в том, что вторичная. иошизация, вызываемая әлектронами, происходит в очень малої области порядка $10^{-2}$ см вонруг нити. Объем әтой области пич-
*) Импульсные ионизационные камеры используются для регистрадии сильнопонизирующих тастид: $\alpha$-частиц, ядер-осколков и др. Для регистрадии фона $\gamma$-излучения (в дозиметрин) используются токовые иопизационные камеры.

можен по сравнению с полпым объемом счетчика. Практически первичная ионизация всегда происходит впе этой области. Поэтому любой первичный электрон вызывает вблизи пити электропную лавину одной и той же мощності. А так как число первичных электропов, возникающих при иоппзации атомов, производимой частицей, пропорционально ее энергип, то отсюда и следует вывод, сформулировапный выше. Этот вывод и дает основание называть счетчик пропорциональным.

Типичные характеристики пропорциопальных счетчиков: коөффициент газового усиления $M \approx 10^{3}-10^{4}$, по пногда может достигать п $10^{6}$; амплитуда импльса $10^{-2} \mathrm{~B}$ при әлектрической емкости самого счетчика около 20 п ; развитие лавин происходит ва время $10^{-9}-10^{-8} \mathrm{c}$, однако момент появления сигиала на выходе счетчика зависит от места прохождения ионизующей частицы, т. е. от времепи дрейфа первичны әлектронов до анода. Пропорциональные счетчики обладают практически стопроцентной эффективностью по отношепию к заряжепным частицам. Эти счетчики дешевы и просты в обращении.

IІропорционалыные счетчики используются для регистрации всех видов частиц: $\alpha$-частиц, электропов, осколков деления, атомных ядер.и пр., а также всех сильно взапмодействующих нейтральных частиц (по порождасмым ими заряжепшым частидам). Эти стетчики сыграли важную роль в развитии ядерной физики довоенного времени, так как они наряду с ионизационной камерой были практнчески едипствепшыми әлектронпыми спектрометрическими детекторами.

Главным педостатком пропорциопальпых счетчиов является спльная зависимость амплитуды импульса от состава газовой смеси и приложенного напряжеши, а также недостатоно высокое временное разрешение (порядка $10^{-7} \mathrm{c}$ ). При работе с полным импульсом разрешающее время определяется времепем дрейфа положительны ионов к катоду. Это время по порядку величины равняется $10^{-4}$ с. Однако его можно зиачителию уменьшить, использовав то об́стоятельство, что скорость парастания импульса паибольшая в первые моменты отхода понов от нити. Это дает возможность работать па начальном участке импульса и достичь разрешающего времени $10^{-6}-10^{-8}$ с при не отень малом выходном импульсе $\left(10^{-2} \mathrm{~B}\right)$. Пропорциопальные счетчики примепяются главпым образом для регистрации и измерения эпергии частиц с не слишком большими эпергиями.

Заметим еще, что в связи с появлением ЭВМ в конце $60-\mathrm{x}$ годов, в физике частиц высоких энергий начала применяться пропорциональная камера. Не вдаваясь пи в какие подробности, ваметим, что она состоит из большого числа $\left(10^{3}-10^{4}\right)$ небольших пропорциональных счетчиков, расположенных в одной плоскости и обычно в одпом газовом объеме. С еө помощью можно воспроизводить траекторию частицы. Таким образом, она одновремепно выполняет функции быстродействующего спектрографа и трекового детектора.
5. Если повышать напряжение на электродах пропорционального счетчика, то, начиная с некоторого напряжения, импульс становится не зависящим от энергии первичной частицы, так как прибор начипает работать в режиме самостоятельного разряда, но этот импульс возрастает с повышением напряжения. Такая область напряжений называется областью Гейгера. Прибор, работающий в указанном режиме, носит общее название счетчика Гейгера. В сущности, он представляет собой газоразрядий промежуток с спльно неодиородным полем. В первоначалыны вариантах счетчика, разработанных самим Гейгером, силью неодпородное электрическое поле возникало вблизи металлического острия, служившего аподом. В более поздних вариантах, предложенных совместно с Моллером, анод был заменеп топкой проволочкой, натянутой вдоль оси цилиндрического конденсатора. В этой конструкции прибор называют счетчиком Гейгера – Мюллера. Один из видов счетчика Гейгера – Мюллера уике был описан нами в § 8 (пупт 2, рис. 15).

В счетчике Гейгера – Мюллера электроды заключены в герметический резервуар, наполненный газом при давлении 100200 мм рт. ст. К әлектродам прикладывается напряжение в несколько сотен вольт. При попадании в счетчик иопизующей частицы в газе возникают своб́ддные электроны, которые начинают двигаться к нити-аноду. Так зарождается электропная лавина. Около апода, где папряженность электрического поля очень велика, әлектропы, образовавшиеся в результате первичной ионизации, ускоряются настолько, что сами начинают ионизовать газ, усиливая ранее образовавшуюся лавину. Вновь возпикшие электроны сами могут набрать достаточную скорость, чтобы в сво! огередь вызвать новую ионизацию и еще больше усилить лавипу әлектронов. В результате возникает самостоятельный коронный – разряд, распространяющийся вдоль нити. Разряд обрнвается включением большого сопротивления $R \approx$ $\approx 10^{9}-10^{9}$ Ом (несамогасящийся счетчик, рис. 155) либо исполаованием в счетчике газовой смеси, состоящей из инертного газа с примесью пебольшого количества паров спирта (или другого многоатомного газа) и галоидов (самогасящийся счетчик).

В последием случае механизм гашения разряда заключается в следующем. В отсутствие паров спирта фотоны достаточной әшергии могут выбивать электроны с катода (см. т. III, § 115), а эти последние, направляясь к аноду, будут усиливать әлектропные лавины. Пары́ же спирта делают этот процесс невозможным, так как молекулы спирта сильно поглощают фотоны, возбундаются и диссоциируют при этом, но практически не испускают әлектропов. Положительшые ионы благородного газа (аргона), возникающие при первичной или последующей иони вации, направляются к катоду. Но на своем пути они сталкиваотся с молекулами спирта и нейтрализуются, так как потенциал ионизации спирта ( 11,7 B) пиже потенциала понизации аргона ( 15,7 В), а потому при столкновении энергетически выгодво, чтобы әлектрон перешел от молекулы спирта к иону аргона.
Pис. 155

Возбужденные атомы аргона испускают фотоны, которые в отсутствие молекул спирта вызывают фотоәффект с поверхностей әлектродов счетчика, способствующих развитию разряда. Но молекулы спирта поглощают фотоны и при этом диссоциируют; фотоэффекта не происходит, и разряд обрывается.

Электрические импульсы во внешней цепи, возникающие при вспышках разряда в счетчике Гейгера – Моллера, усиливаются и регистрируготся (см. рис. 155). Гамма-кванты регистрируются по вторичным заряженным частицам – фотоәлектронам, комптоновским әлектронам, электрон-позитронпым парам; нейтроны – по ядрам отдачи и продуктам ядершых реакций, возникающих в газе счетчика.

Счетчики Гейгера – Мюллера характеризуются высокой әффективностью п большой амплитудой сигнала $(2-40 \mathrm{~B})$. Эф)фективность регистрации заряженных частиц счетчиками Гейгера – Мюллера близка к $100 \%$. Эффективность всех газоразрядшых счетчиков по отношению к регистрации $\gamma$-квантов пе превышает 1-3\%. Недостатки счетчиков Гейгера – Мюллера: невозможвость измерять энергию частицы, невысокое временное разрешение ( $\left.10^{-6} \mathrm{c}\right)$, большое время восстановления их чувствительности ( $10^{-4}-10^{-3}$ с). Последнее определяется временем дрейфа к катоду положительных ионов, возникающих при понизаций частид газа.
6. Ионизационные газовые детекторы сыграли фундаментальвую роль ва раннем этапе развития ядерной физики. Они грименялись для регистрации естественных радиоактивных излучевий и космических лучей. Однако с появлением ускорителей, создающих интенсивные пучки заряженных частид (106$10^{7} \mathrm{c}^{-1}$ ) высоких энергий, ионизадионные газовые детекторы оказались слишком медленными и были дополнены сцинтилляционными и черенковскими счетчиками. Эти счетчики оказались удобными и при исследовании космических лучей.

Сцинтилляционный счетчик состоит из вещества, способного люминесцировать под действием заряженных частиц (сцинтиллятора), и фотоумножителя (ФЭУ) – прибора в высшей степени чувствительвого и быстродействующего (см. т. III, § 103). Заряженная частида, попадая в сцинтиллятор, возбуядает атомы или молекулы. Возвращаясь в основное состояние, они испускают фотоны. Последние, попадая на катод ФЭУ, выбивают электроны, в результате чего на катоде возникает электрический импульс, который далее усиливается и регистрируется.

Благодаря высокой чувствительности и быстроте действия сциптилляциошый метод детектирования получил широкое распространение. Высокая чувствительность достигается тем, что в ФЭУ устанавливается до $10-20$ эмитторов (динодов) из специально обработанного материала. В среднем каждый электрон, попадая на динод, выбивает из него от 3 до 10 новых электронов. С последнего динода усилепный поток электронов попадает па апод, создавая электрический импульс, регистрируемый радиотехпическими методами. В результате достигается большой коэффициент усиления ( $\left.10^{6}-10^{8}\right)$, малое время восстаповления (около $10^{-8}$ с) при высокой его стабильности, высокое временное разрешение (около $10^{-9} \mathrm{c}$ ). Замечательной особенностью ФЭУ является хорошо соблюдаемая линейность усиления. Вторая, не менее важная причина распространенности метода состоит в том, что в качестве сцинтилляторов стали использовать вещества, прозрачные по отношению к собственному излучению сцинтиллятора. Благодаря этому эффективным в детекторе становится весь объем стинциллятора, а не только его поверхностный слой.

Доля әнергии регистрируемой частицы, которая превращается в снетовую энергию, называется конверсионной эффективностью $\eta$. Наибольшими значениями $\eta$ обладают кристаллы $\mathrm{NaI}$, активированные $\mathrm{Tl}$, кристаллы антрацена и $\mathrm{ZnS}$. Для этих сцинтилляторов длина волны в максимуме лежит в видимой области спектра вблизи его фиолетового конца. Интенсивность свечения после прохождения частицы изменяется во времени экспонешииально: $I \sim e^{-t / \tau}$, где $\tau-$ среднее время высвечивания, определяемое временем якизни молекул или атомов на возбужденных уровнях. Для большинства сцинтилляторов $\tau \approx$ $\approx 10^{-9}-10^{-5}$ с. Чем меньше $\tau$, тем более быстродействующим будет счетчик. Наименьшими временами $\tau$ обладают пластмассы, активированные терфинилом.
7. Использование прозрачных жидкостей в качестве сцинтиллирующих веществ открыло возможность применять сцинтилляторы громадных размеров. Изготовить сцинтиллятор таких размеров из кристалла затруднительно и даже невозможно, так как кристалл надо вырастить однородным. В качестве примера укажем, что именно с помощью сцинтилляционных счетчиков с жидким сцинтиллятором Рейнесу и Коуэну в 1956 г. впервые удалось зарегистрировать взаимодействие антипейтрино с веществом (см. § 74, пункт 15). Для регистрации был использован сцинтиллятор, содержаций 5000 л воды с примесью люмипесцирующего вещества и соли кадмия. Источником аптинейтрино служил ядерный реактор, дающий плотность потока антинейтрино $10^{13} \mathrm{c}^{-1} \cdot \mathrm{cм}^{-2}$. Сцинтиллятор был помещен глубоко под әемлей для максимальшого ослабления фона космического излучения и отделен мощпой защитой от реактора. Исследсвалась реакция
\[
\bar{v}_{\mathrm{e}}+\mathrm{p} \rightarrow \mathrm{n}+\mathrm{e}^{+},
\]

в которой антинейтрино взаимодействовали с протопами воды сцинтиллятора. Позитрон аншигилировал с электроном вещества с испусканием двух $\gamma$-кваптов, давая первую вспышу. Нейтроп за несколько микросекупд замедлялся до падтепловых скоростей, шосле чего захватывался кадмием. Ядро кадмия при захвате нейтрона превращалось в новое ядро с элергией возбуждения $9,1 \mathrm{M}$. Іри переходе в пормальне состояние оно исшускало каскад $\gamma$-кваптов, дававших вторую вспышку. Обе вспышки регистрировались схемой запаздывающих совпадений, что позволяло уверенно отделить нужные события от фоповых излучений. В среднем регистрировались три события в час, причем на проведение опыта было затрачепо около полугода. Для сечения реакции (86.1) получилось $\sigma \approx(11 \pm 4) \cdot 10^{-44} \mathrm{cм}^{2}$.
8. Черенковсие счетчик использют явление излучения Вавилова-Черенкова (см. § 6, а также т. IV, § 38). Такое излучение возникает, когда заряженпая частица движется в среде со скоростью $v$, иревышающей фазовую скорость света в этой среде $c / n$ ( $n$ – показатель преломления). В черепковском счетчике эта среда пазывается радиатором. Радиатор должен быть прозратен для черепковского излучения и иметь иизкий уровень сцинтилляций, создающих фоновые сигналы. В качестве радиаторов для регистрации частиц со сравнительно пебольшими скоростями применяют органическое стекло ( $n=1,5$ ), свинцовое стекло ( $n=1,5$ ) и воду ( $n=1,33$ ). Оптическая система счеттика фокусирует свет от частицы на катоде ФЭУ, превращающего световой сигиал в электрический. Общее количество света, попадающее на фотокатод черенковского счетчика, как правило, в весколько раз меныше, чем в сцинтилляционном счетчике. Но оно все же достаточно для регистрации после преобразования в ФЭУ в әлектрический сигнал и последующего усиления последнего. Именно фотоумножитель сделал возможным в черенковском счетчике уверенно регистрировать отдельные частицы. Так как излучение света в черенковских счетчиках происходит мгновенно, то их разрешающее время достигает $10^{-9}$ c.

Излучение Вавилова – Черенкова характеризуется резкой паправленностью. Все оно концентрируется в тонком слое вблизи поверхности конуса, образующие которого составляют угол
\[
\vartheta=\arccos (c / n v)=\arccos (1 / \beta n)
\]

с направлением движешия частицы. Эта особенность излучения и используется в черенковских счетчиках. Если скорость частицы $v$ близка к скорости света, то используются газовые радиа торы. В этом случае из-за малого отличия $n$ от единицы угол $\vartheta$, a с ним и интенсивность излучения очепь малы. Для получения иптенсивности вспышки, достаточной для регистрации, приходится увеличивать длину черенковского счетчика до 10 м и больше. Зато газовый черенковский счетчик позволяет плавно менять $n$ путем изменения давления газа.

Черенковские счетчики делятся на пороговые, дифференциальные и полиого поглощения. Пороговые счетчики доляны регистрировать все частицы со скоростями больше некоторой (пороговой) скорости. Дифференциальные счетчики регистрируют частицы, скорости которых заключены в определенном интервале: $v_{1}<v<v_{2}$. Это достигается оптической системой, выделяющей лучи, распространяющиеся под определенными углами между $\forall_{1}$ и $\vartheta_{2}$ к направлению движения частицы. Линза или сферическое зеркало с фокусным расстоянием $f$, поставленные па пути этих лучей, фокусируют их на кольцевую щелевую диadparмy с радиусами $R_{1}=f \vartheta_{1}$ и $R_{2}=f \vartheta_{2}$ (углы $\vartheta_{1}$ и $\vartheta_{2}$ малы), а затем на фотоумножитель. В результате свет будет зарегистрирован только от частиц, излучающих в направлении выделенного интервала углов и имеющих скорости в соответствующем ему интервале скоростей. Таким путем удается выделить частицы, которые по величине $\beta$ отличаются всего на $10^{-6}$ от других частиц.

Черепковский счетчик полного поглощешия предназпачеп для регистрации и спектрометрии электронов и $\gamma$-квантов. Он содержит блок радиаторов большой толцишы, в котором әлектрон или $\gamma$-квант образует электрон-фотонную лавину и теряет всю (или почти всю) свою энергию. Как правило, радиатор изготовляют из стекла с большим содержашием свинца. При толщине радиатора 40 см в нем практически полностью тормозятся электроны с энергией до 10 ГәВ. Количество света, излученного в черенковских счетчиках такого типа, пропорционально элергии первичного электрона или $\gamma$-кванта.

Для регистрации заряженных частиц с энергией порядка $10^{2}-10^{3}$ ГәВ используются детекторы, в которых вспышки света возникают при прохождении регистрируемой частицы через границу двух сред с резко различными свойствами (переходіюе излучение). Интенсивность света, излучаемого при әтом, пропорциональна энергии частицы, но значительно меньше, чем в случае черенковского излучения. Поэтому детекторы на переходном излучении делают многослойными, содержащими сотни слоев газ – твердое тело.
9. К конду 50 -х годов после преодоления различных технических трудностей появились полупроводниковые счетчики. Они используют переходное излучение в рентгеновской области и имеют большое будущее в физике ТәВ-области для идентификадии частиц. Схема такого счетчика показана на рис. 156. Принцип работы полушроводникового счетчика тот же, что и ионизационной камеры, только вместо газа применяется полупроводпик. Это имеет то преимущество, что в твердом теле на одном и том же отрезке пути заряженная частица отдает в сотни раз больше энергии, чем в газе. Проходя через полупроводник, частица вызывает переход электронов из валентной зоны в зону проводимости, порождая пару электрон-дырка (см. т. III, $\S 100)$. Энергия $W$, необходимая для рождения такой пары, составляет 2,9 эВ в германии и 3,5 эВ в кремнии. Если энергин частицы равна $\mathscr{E}$, то на своем пути в полупроводнике она создает $\mathscr{E} / W$ электронно-дырочных пар. Приложенное электрическое поле оттягивает отрицательные заряды к поверхности, заря-
Рис. 156 женной положительно, а положительные заряды – к поверхности, заряженной отрицательно. В результате во внешней цеши появляется әлектрический сигнал, который усиливается и регистрируется. Чтобы в отсутствие регистрируемой частицы через полупроводник не проходил ток, поверхности полупроводника обрабатывают сильно легированными донорными и акцепторными примесями (см. т. III, § 108). При этом отрицательпый $n$-слой присоединяют к положительному, а положительный p-слой – к отрицательному полюсу внешнего источника. При комнатной температуре тепловое возбуждение может приводить к нежелательным импульсам тока в приборе, и поэтому полупроводниковые детекторы нередко охлаждают до температуры жидкого азота.

Размеры полупроводниковых счетчиков невелики – нескольке кубических сантиметров, Большими считаются полупроводниковые счетчики, объем которых доходит до 100 см $^{3}$. Малые размеры рабочей области позволяют довести разрешающее время до $10^{-7}$ с. В области низких энергий (электроны до $2 \mathrm{MэB}$, протоны до $20 \mathrm{M
i B}$ ) полупроводниковые счетчики обладают практически $100 \%$-ной әффективностью, малым разрешающим временем и превосходят счетчики других типов по компактности и точности измерения әнергии.
10. Старейшим трековым детектором является камера Вильсона (1869-1959), изобретенная ее автором в 1912 г. Приндип действия этой камеры был нодробно рассмотрен в т. III ( $\$ 33$, задача 4). Он основан на конденсации пересыщенных паров воды или спирта на ионах, образованных при движении вдоль траектории заряженной частицы. Камера в нужный момент освещается импульсным источником света и фотографируется нссколькими фотоаппаратами для получения стереоскопических изображений треков. Природа и свойства частицы устанавливаются по длине ее пробега, толщине трека и его искривлению в магнитном поле. Измеряя кривизну трека в сильном магнитном поле, можно определить импульс частицы и знак ее варяда. Этот метод был предложен в 1923 г. независимо друг от друга П. Л. Капицей $(1894-1984)$ и Д. В. Скобельциным (p. 1892).

Камера Вильсона сыграла выдающуюся роль в ядерной физике и физике космических лучей. На протяжении нескольких десятилетий она была единственным трековым детектором заряженных частиц. Но в 50 -е и 60 -е годы она утратила свое значение, уступив место пузырьковой и искровой камерам. В пастоящее время камера Вильсона используется главным образом как эффектный лекционный демонстрационный прибор.

Родственной с камерой Вильсона по приндипу действия является диффузионная камера. В камере Вильсона пересыщение создается адиабатическим распирением газа (содержащего пары воды или спирта), а в диффузионной камере оно достигается за счет пеирерывпого потока пара от горячей поверхности у крышки камеры к более холодной поверхности у ее дна. В отличие от камеры Вильсона, в диффузионной камере пересыщение существует постояніо в некотором горизонтальном слое пара, в котором и получаются треки ионизующих частид. Поэтому диффузионная камера чувствительна к ионизующим частицам непрерывно.
11. Важнейшим трековым детектором заряженных частид является пузырьковая камера, изобретенная Глезером (р. 1926) в 1954 г. Принцип действия этой камеры был описан в т. II ‘(§ 119). Он основан на том, что можно получать жидкость с температурой выше точки кипения. Такая перегретая жидкость пестабильпа и через короткое время вскипает. Наиболее употребляемыми рабочими жидкостями служат жидкие водород, дейтерий, смесь неона с водородом – в криогенных камерах, а также пропан ( $\mathrm{C}_{3} \mathrm{H}_{8}$ ), фреон и Хе (обычно в смеси с пропаном) в тяжеложидкостных камерах. Перегревание жидкости производится быстрым понижением давления от начального зпачения $\mathscr{P}_{\mathbf{1}}>\mathscr{P}_{0}$ до $\mathscr{P}<\mathscr{P}_{0}$ ( $\mathscr{P}_{0}$ – равновесное давление при температуpe T). Попижение (снятие) давления достигается либо быстрым перемещением поршня в жидководородных камерах, либо посредством использования упругой мемб́раны (в пропановой и фреоновой камерах). Давление в камере снимается за 5-15 мс, после чего жидкость оказывается перегретой, т. е. чувствительной к регистрации заряженных частиц. В момент максимальной чувствительности частицы впрыскиваются в камеру.

Заряженная частица при прохождении через перегретую жидкость приводит к образованию центров кипения вдоль своей траектории. По современным представлепиям причиної образовапия таких центров являются $\delta$-электроны, т. е. вторичные әлектроны, испускаемые атомами среды при соударении с ними ионизующей частицы. Эти электрошы поглощаются неб̈ольшими объемами жидкости, что приводит к нагреванию последних, возникповению зародышей кипения, а в дальнейшем – к образованию и росту пузырьков. За время порядка $0,5-3$ мс пузырьки достигают размера 50 – 300 мкм и при освещении их импульспым источником света могут быть сфотографированы несколькми фотоаппаратами.

Пузырьковые камеры обычно применяются для регистрации актов взаимодействия частиц высоких энергий с ядрами атомов жидкости, наполняющей камеру, а также актов распада частиц. В первом случае жидкость в пузырьковой камере одновременно выполняет и роль мишени, и роль детектора частиц.

Искажения следов частиц в пузырьковой камере иевелики п определяются главным образом многократным рассеянием.

Эффективность регистрации определяется в основном размерами пузырьковой камеры. Камеры обычно имеют размеры 1-2 м. Однако на ускорителях сверхвысоких энергий используотся и очень большие пузырьковые камеры. Так, пузырьковая камера СКАТ в Институте физики высоких энергий (г. Серпухов), заполненная жидким фреоном, имеет размеры $4,5 \times 1,6 \times 1,5 \mathrm{~m}$, водородная камера на ускорителе Национальной ускорптельной лаборатории им. Ферми (США) – 33 м $^{3}$.

Пузырьковые камеры сыграли важную роль в открытии и изучении странных частиц, нестабильных частиц-резонансов и т. д. Отметим некоторые их недостатки. Главный недостаток пузырьковой камеры – невозможность в процессе работы отбирать нужные события, при исследовании редких событий – это приводит к необходимости просматривать очень много фотографий. Нельзя различить релятивистские частицы. На очень высогих эпергиях требуется сепаратирование пучка, а это трудно сделать. Даже в самые большие камеры нельзя одновременно запускать более 5-6 заряженных частиц. Поэтому процессы с сечением меньше 1 микробарна практическғ недоступны (за исключением нейтрино, где проходит $10^{10}$ частиц), тогда как электрощные приборы могут регистрировать до $10^{7}-10^{8}$ частиц в секунду.
12. Самым дешевым трековым детектором заряженных тастид являютея толстослойные ядерные фотоэмульсии. Они отличаются от обычных фотоэмульсий более высокой чувствительностью и большеї толщиної (сотни микрометров, тогда как толщина обычных фотоэмутьсий порядка 10 мкм). Пластинки, покрытые слоем чувствительной фотоэмульспи, ставятся на пути иопизющих частиц, после чего проявляются. В результате частида оставляет след, образованный зернами металлического серебра (размер зерна около 0,3 мкм). Этот след рассматривается в микроскон с увеличением в $500-1000$ раз. Измерение длины пробега при известной массе частиды дает ее энергию, а измерение плотности зерен – потерп энергпи на единицу путп. по которым можно судить о скорости частицы. Пластинку можно помещать в магнитное поле для пзмерения импульса частицы. Однако из-за короткой дтины треков магнитное поле должно быть очень сильным. Главный недостаток метода – очень большая трудоемкость обработкп пластинок, так как каждую пластинку приходится подолгу просматривать под силыным микроскопом.

В последние годы в связи с изучением частиц с тяжелыми кварками техника фотоэмутьсиї вновь возродилась (изучение частиц с временем жизни $10^{-12}-10^{-13}$ с.).

Испольуются аибридные установки с электронными детекторами дтя идентификации и определения вершин) в эульсии. В гибрддыл установках используются также в катестве вершинных детекторов небольшие быстродействующие пузырьковыө камеры высокого разрешения с лазерным и голографическим съемом информацип. Разрешение – десятки микрометров.
13. В искровой камере, появивнейся в конце $50-\mathrm{x}$ годов, сотетается немедленность регистрации (т. е. отсутствие послелующей обработки) с полнотой информации трековых детекторов. Принцип действия искровой камеры основан на возникновении искрового разряда в газе прп попалании в него ионизующей частицы. Простеніная искровая камера состоит из двух плоскопараллельны электродов, пространство между которыми заполнено газом (чаще всего Ne, Ar или их смесью). Площадь пластин от десятков квадратных сантиметров до нескольких квадратных метров. Одновременно с прохождением частицы или с некоторым запаздыванием (около 1 мкс) по сигналу системы детекторов (сцинтилляционных стетчиков, черенковских счетчиков и пр.), выделяющих искомое событие, на электроды искровой камеры
*) Вершина – тотка в фотоэмульсии, где вроизошло взаимодействиє, подается короткий (порядка $10-100$ нс) импульс высокого напряжения ( $5-20 \mathrm{kB} / \mathrm{cm}$ ). Электроны, возникшие вдоль траектории движения частицы при ионизации атомов газа, ускоряются өлектрическим полем и сами вызывают ионизацию и возбуждениө атомов. В результате на очень коротком пути тастицы возникают әлектрон-фотонные лавины, перерастающие либо в видимый глазу искровой разряд, либо в локальные светящиеся области небольшого объема (стримеры).

Увкозазорная искровая камера состоит из набора близко расположенных одинаковых плоскопараллельных электродов, отделенных друг от друга промежутками около 1 см. Электроды соединены через один. Половина әлектродов заземлена, а па другую в момент прохождения частицы подается короткий высоковольтный импульс напряжения порядка $1 \mathrm{kB} / \mathrm{cм}$. Цешь искр, проскакивающих между пластинами в момент подачи этого импульса, воспроизводит траекторию частиды с точностью до долей миллиметра. Временное разрешение порядка $10^{-6} \mathrm{c}$, полное время восстановления порядка $10^{-3} \mathrm{c}$.

В широкозазорных искровых камерах расстояние между өлектродами 3-50 см. Электрон-фотонные лавины, развивающиеся в результате прохождения первичной частиды, сливаются в узкий светящийся канал вдоль траектории частицы. В этом режиме могут регистрироваться треки под углами не более $50^{\circ}$ к направлению электрического поля в камере. Для наблюдения треков под большими углами вплоть до $90^{\circ}$ используется так навываемый стримерный режим. Стримерная камера есть разновидность искровой камеры, па которую подается импульс $20 \mathrm{kB} / \mathrm{cm}$ с более коротким фронтом и длительностью 10 нс. В этой камере равряд, вызванный импульсом высокого напряжения, обрывается на ранней стадии. В результате треки заряженных частиц, прошедших через камеру, выглядят как депочки отдельных (несливающихся) стримеров, длиной в несколько миллиметров каждый.

Трековые искровые камеры и стримерные камеры характеривуются высокой эффективностью к одновременной регистрации многих частид (ливней частиц), а также малой пространственной и угловой погрешностью определения траектории (около $10^{-\mathbf{8}}$ рад).

Кроме фотографирования в искровых камерах пироко применяют безфильмовые методы регистрации с использованием ЭВМ. Координаты искр записываются в память ӘВМ, где сразу жө подвөргаются математической обработкө.